Диссертация (1149928), страница 6

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 6)

Но РФЭС является методом изучения строения вещества,основанным на измерении кинетической энергии электронов, вылетающих споверхности в результате фотоэлектронной эмиссии при облучении веществамоноэнергетическим пучком фотонов. Получаемые спектры обладают высокойчувствительностью к сорту и химическому состоянию атомов вещества.Фотоэлектронныйспектротображаетраспределениезаполненныхэлектронных состояний в атомах исследуемого вещества, а его анализ позволяетполучать информацию об электронной структуре, как валентной зоны атома, так иего остовных уровней.Для описания процесса фотоэмиссии в твердом теле используются две модели(рисунок 1.12). Одноступенчатая модель описывает процесс фотоэмиссии какпереход электрона из начального состояния в твердом теле в конечное состояние в39вакууме при соблюдении граничных условий для соответствующих волновыхфункций [70, 92].Согласно другой, трехступенчатой модели (модель Спайсера и Берглунда),процесс фотоэмиссии состоит из трех этапов [9, 47]:-возбуждение электронов твердого тела;-движение электрона к поверхности твердого тела;-выход возбужденных электронов через поверхностный потенциальныйбарьер в вакуум.Трехступенчатая модель по сравнению с одноступенчатой является грубымприближением, однако такой подход значительно упрощает понимание процессафотоэмиссии.Рисунок 1.12.

Схематическое изображение описания процесса фотоэмиссии врамках одноступенчатой и трехступенчатой модели [47].Вероятность возбуждения электрона под действием электромагнитногоизлучения можно рассмотреть в рамках одноэлектронного приближения. Подвоздействием излучения электрон поглощает энергию, передаваемую ему фотоном40ħω, и переходит из начального электронного состояния, описываемого волновойфункцией ψi и энергией Ei в незаполненное конечное состояние с ψf и энергией Efвыше уровня Ферми. В одноэлектронном приближении уравнение Шредингера длячастицы с зарядом e в электромагнитном поле с векторным потенциалом A, имеетвид:2 1 e ψ pˆ  A   V (r ) ψ  ic t 2m (16)где оператор импульса p̂  i , V(r) – потенциал, в котором движутся электроны,включая самосогласованный потенциал остальных электронов.В дипольном приближении векторный потенциал может быть рассмотрен впределах размера атома как малая константа, тогда A  0 , и гамильтониансистемы может быть представлен в виде суммы стационарных состоянийневозмущенной системы и малого возмущения:H  H o  H ,(17)гдеp V (r )2m(18)ee( A p  p A) Ap2mcmc(19)H0 H 2Вероятность перехода электрона из состояния i в состояние f задается золотымправилом Ферми:Pif 22V fi  E f  E i    ,(20)41где матричный элемент вероятности перехода из состояния i в состояние fV fi  ψ f pH  ψ i , используя коммутаторы  p, H 0   iV и r , H   i , можноmзаписать в виде:V fi  ψ f p ψ i  im ψ f r ψ i iψ f V ψ i(21)Таким образом, процесс фотоэмиссии невозможен для систем с совершенносвободными электронами ( V  0 ).

Но близко к ядрам атомов или на поверхностиобразца, гдеV 0 , фотоэффект имеет место [21].zБольшая часть исследований методом фотоэлектронной спектроскопиипроводится при использовании энергии возбуждающих фотонов в областиультрафиолетового и мягкого рентгеновского спектра (до 1.5кэВ), при этом глубинавыхода не изменивших свою энергию фотоэлектронов не превосходит 1 – 3нм,поэтому традиционно метод фотоэлектронной спектроскопии является методомизучения поверхности.Важным моментом в применении метода РФЭС является оценка глубины, скоторой извлекается информация.

Обычно с глубиной формирования спектровассоциируют длину свободного пробега электрона в данном веществе λi, т.е.расстояние, которое электрон может пройти без потери начальной кинетическойэнергии. Существует связь между длиной свободного пробега и кинетическойэнергией фотоэлектронов, которая может быть представлена в виде «универсальнойкривой» (рисунок 1.13) [128, 150].42Рисунок 1.13. Вид «универсальной кривой» [128] и теоретически рассчитаннаязависимость [93] для длины свободного пробега электрона в твердом теле.В работе [113] была выведена формула «TPP-2M» (22), позволяющая оценитьдлину свободного пробега любого вещества на основе простых параметровматериала:i EE p2 [  ln(E )  (C / E )  ( D * / E 2 )])(A  0.10  0.944( E p2  E g2 ) 1 / 2  0.069  0.1  0.191 1 / 2,(22)C  1.97  0.91UD *  53.4  20.8UU  N v  / A  E p2 / 829.4где E – кинетическая энергия электрона (эВ), ρ - плотность вещества (г/см3),E p  28 .8( N v  / A)1 / 2 - энергия плазмона (эВ), Nν - число валентных электронов вкаждой молекуле, A - молекулярный вес, Eg - ширина запрещенной зоны (эВ).43Рекомендованные значения для Nν можно найти в работе [114].

Значения Egможно найти в [109] или оценить, основываясь на значения для сходных материалов,т.к. в работе [113] было показано, что значение λi, получаемое по формуле (22), слабозависит от параметра Eg.Очевидно, что величина свободного пробега дает среднее расстояние, котороепреодолевает электрон в веществе. Эффективная глубина выхода и максимальнаяглубина, с которой может вылететь электрон, будут превосходить значение λi. Дляих оценки рассмотрим систему, состоящую из однородной пленки толщиной d,находящейся на толстой подложке. Пренебрегая процессами упругого рассеяния,интенсивность фотоэлектронов для такой системы может быть определена поформуле:I  I 0edi cos (23)Множитель I0 – есть интенсивность сигнала от чистой подложки, α - уголэмиссии электронов с поверхности (относительно нормали к поверхности), λi длина свободного пробега в веществе пленки для электронов, вышедших изподложки.Если учитывать процессы упругого рассеяния фотоэлектронов, то в формуле(23) длину свободного пробега следует заменить величиной L, равной эффективнойдлине ослабления [45, 52–54, 146], которую можно определить согласно формуле:L1d1d,Scos( ) (ln I 0  ln I ( z )) cos( )   ln(   ( z,  )dz )  ln(   ( z,  )dz ) 0 0(24)где  ( z,  ) - функция, определяющая распределение фотоэлектронной эмиссии поглубине.

Значение L для заданного вещества можно получить и экспериментально,определяя значения I0 и I, и теоретически, вычисляя функцию  ( z,  ) .44Важно подчеркнуть, что функция  ( z,  ) в общем случае не являетсяэкспоненциальной функцией [45, 52, 54, 147], поэтому эффективная длинаослабления L зависит только от параметров α и d.Максимальная глубина, с которой можно зарегистрировать полезный сигнал вРФЭС, в случае однородной пленки, может быть найдена из соотношения:P(d )  edi cos (25)Величина P (d )  I / I 0 - есть вероятность выхода фотоэлектрона с глубины d.Формула (25) позволяет оценить вклад сигнала с глубины d в общий сигнал.Необходимо отметить, что с глубины, равной длине свободного пробега, при записифотоэлектронного спектра при нормальной к поверхности эмиссии (α = 0),вероятность выхода фотона составляет порядка 36%, а с глубины вдвое большей 13%.

Откуда следует, что эффективная глубина, с которой регистрируется сигнал вРФЭС, намного превышает длину свободного пробега. Значение для максимальнойглубины, с которой можно зарегистрировать сигнал, может превышать длинусвободного пробега фотоэлектрона в несколько раз.Заметим, что в случае больших кинетических энергий фотоэлектронов,глубину, с которой регистрируется сигнал, можно изменять путем изменения углаэмиссии. Согласно выражению (25), при изменении угла α в пределах 0º – 60º,значение для глубины выхода может отличаться в два раза.Таким образом, метод РФЭС высоких энергий позволяет проводить анализтонкопленочных многослойных систем путем изменения энергий возбуждающихфотонов при фиксированном угле эмиссии или изменяя угол эмисси прификсированной энергии возбуждающих фотонов.45Глава 2 Техника и методика эксперимента2.1.

Конструкция и основные характеристики канала RGBL-PGMИзмерения спектров квантового выхода полного внешнего рентгеновскогофотоэффекта и рентгеновских фотоэлектронных спектров (РФЭС) проводились наэкспериментальной станции RGL [72], установленной на российско-германскомканале вывода синхротронного излучения RGBL, сконструированном наповоротном магните синхротрона BESSY-II (Германия).Канал вывода RGBL позволяет проводить исследования в области энергийфотонов от 30 эВ до 1500 эВ. На рисунке 2.1 представлена схема устройстваканала RGBL.Основные элементы канала RGBL-PGM:тороидальное зеркало;монохроматор с двумя сменяемыми плоскими дифракционнымирешетками;плоское зеркало;фокусирующее цилиндрическое зеркало;апертура;выходная щельТороидальное зеркало M1 служит для фокусировки пучка синхротронногоизлучения в горизонтальном направлении и коллимации в вертикальном.

Зеркалоимеетплатиновоепокрытие.Дляпредотвращенияпредусмотрена система водяного охлаждения.перегревазеркала46Рисунок 2.1. Схематическое устройство канала RGBL [101].После прохождения зеркала M1 излучение попадает в монохроматор.Монохроматордостаточнойслужитдляинтенсивностивыделенияиспектральноподдержаниячистогодостаточногоизлученияспектральногоразрешения в как можно более широкой области энергий.Монохроматор представляет собой систему, состоящую из плоского зеркалаM2, покрытого платиной, и дифракционной решетки G, покрытой слоем золота.Сканирование по спектру осуществляется за счет одновременного вращениязеркала и дифракционной решетки вокруг фиксированных осей.

При этомплоскость решетки и плоскость зеркала всегда остаются параллельными другдругу.Намонохроматореустановленыдверазличныерешетки,характеризующиеся разной плотностью штрихов d. Решетка с d=400штр/ммпозволяет работать в диапазоне энергий падающих фотонов от 30 эВ до 300 эВ, арешетка с d=1200штр/мм - от 100 эВ до 1500 эВ.47В данной работе при проведении измерений была использована решетка сплотностью штрихов 1200 штр./мм. Зависимость энергетического разрешениямонохроматора при размере выходной щели 100 мкм приведена на рисунке 2.2.Подробное описание монохроматора можно найти в [101].Далее моноэнергетический пучок фотонов попадает на цилиндрическоезеркало M3.

Зеркало фокусирует его в вертикальном направлении на выходнующель, размеры которой могут варьироваться от 0 до 2000 мкм. Также возможноперемещение выходной щели по направлению к или от источника на расстояниявплоть до 200 мм.Последним оптическим элементом канала является тороидальное зеркалоM4, которое производит перефокусировку пучка на образец. Оба зеркала M3 и M4также имеют платиновое покрытие.Дипольный поворотный магнит, на котором построен канал вывода2.5100 мкм, 400 штр/мм100 мкм, 1200 штр/ммРазрешение (эВ)2.01.51.00.50.00200400600800 1000 1200 1400 1600Энергия фотонов (эВ)Рисунок 2.2. Зависимость энергетического разрешения монохроматора отэнергии падающих фотонов при использовании решеток с разной плотностьюштрихов и выходной щели размером 100 мкм.48синхротронного излучения RGBL, обеспечивает горизонтально поляризованноеизлучение с незначительной примесью циркулярной поляризации (порядка 5%).При записи фотоэлектронных спектров были использованы энергиивозбуждающих фотонов 700 эВ и 750 эВ.

Как видно из рисунка 2.3, в данныхобластях зависимость флакса от энергии падающих фотонов имеет плато.Рисунок 2.3. График зависимости флакса от энергии падающих фотонов. Размервыходной щели 20мкм.Основные детали экспериментальной станции «RGL»Экспериментальная станция «RGL» состоит из трех блоков: системабыстрой загрузки образцов, препарационная система и аналитическая камера.Система быстрой загрузки образцов позволяет вместить до 6 образцов. Отдельнаясистема откачки позволяет за время около 30 минут произвести откачку камерызагрузки от атмосферного давления до вакуума 10-6мБар. Перемещение образцовосуществляются с помощью держателя стандартного типа Omicron.Препарационная системы экспериментальной станции «RGL» включает всебя карусель, на которую из камеры загрузки перемещаются образцы,49препарационную камеру, а также еще один держатель стандартного типа Omicron,осуществляющий перемещение образцов между каруселью, препарационной ианалитической камерами.Препарационнаякамера оборудована сканирующей ионной пушкойSpecsIQE-12/38.

Характеристики

Список файлов диссертации